Mechanika ruchu obrotowego

Transkrypt

1 Mechanika ruchu obrotowego Fizyka I (Mechanika) Wykład X: Przypomnienie, ruch po okręgu Oscylator harmoniczny, wahadło Ruch w jednorodnym polu elektrycznym i magnetycznym Prawa ruchu w układzie obracajacym się

2 Pojęcia podstawowe Układ współrzędnych Służy do określenia położenia ciała w danym układzie odniesienia Położenie możemy zapisać na wiele różnych sposobów: Z z układ współrzędnych kartezjańskich: r = x i x + y i y + z i z (x, y, z) układ współrzędnych biegunowych: r = (r,θ, φ) układ współrzędnych walcowych: i i x z X x i y Θ φ r l P y Y r = (l, φ, z) A.F.Żarnecki Wykład X 1

3 Ruch po okręgu Położenie ciała może być opisane jedna zmienna: kat w płaszczyźnie XY - φ długość łuku okręgu - s = r φ Y r V φ s X Prędkość: V = ds dt = r dφ dt = r ω Przyspieszenie katowe: α = dω dt prędkość katowa ω = dφ dt = d2 φ dt 2 Ruch jednostajny po okręgu: α = 0 ω = const V = const ale V const a 0!? A.F.Żarnecki Wykład X 2

4 Prędkość w zapisie wektorowym: V = ω r Ruch po okręgu Z ω Przyspieszenie: a = d V dt = d ω dt r + ω d r dt = α r + ω V X φ s r V Y = a t + a n Oprócz przyspieszenia stycznego a t V, opisujacego zmianę V, jest też przyspieszenie normalne a n, odpowiedzialne za zmianę kierunku V w czasie. a n = ω ( ω r) = ω 2 r A (B C) = (A C) B (A B) C przyspieszenie dośrodkowe A.F.Żarnecki Wykład X 3

5 Ruch po okręgu W ruch jednostajnym po okręgu przyspieszenie styczne z definicji znika: V = const a t = 0 Jednak w ruchu po okręgu przyspieszenie nigdy nie znika (jeśli V = 0). Przyspieszenie normalne pojawia się na skutek zmian kierunku prędkości: a = a n = ω 2 r Y r V φ s X Ruch jednostajny po okręgu jest złożeniem dwóch niezależnych ruchów harmionicznych: x = r cos(ω t) = r sin(ω t + π 2 ) y = r sin(ω t) Ruch po okręgu różnica faz φ = ± π 2 A.F.Żarnecki Wykład X 4

6 Równania ruchu Podstawowym zagadnieniem dynamiki jest rozwiazywanie równań ruchu, czyli określanie ruchu ciała ze znajomości działajacych na nie sił. Siła działajaca na ciało może zależeć od położenia i prędkości czastki oraz czasu równanie ruchu: m d2 r(t) dt 2 = F( r, v, t) Ogólne rozwiazanie ma sześć stałych całkowania: r = r (t, C 1, C 2,..., C 6 ) Aby ściśle określić ruch ciała musimy poza rozwiazaniem równań ruchu wyznaczyć wartości wolnych parametrów (w ogólnym przypadku sześciu) Najczęściej dokonujemy tego określajac warunki poczatkowe: r 0 = r (t 0 ) v 0 = v (t 0 ) t 0 ¹ ÛÝ Ö Ò Û Ð ÔÓÞ Ø ÓÛ A.F.Żarnecki Wykład X 5

7 Wahadło matematyczne. Rówanania ruchu Tym razem opiszmy położenie kulki w zmiennej s (pozycja wzdłuż łuku toru). z Rzut przyspieszenia na kierunek ruchu: θ l a F R s y a s = d2 s = g sin θ dt2 W przybliżeniu małych katów (sin θ θ) otrzymujemy: d 2 s dt 2 = g θ = g l s oscylator harmoniczny częstość ω = g l. W chwili t=0 puszczamy z wychylenia A (V (0) = 0): F=mg s(t) = A cos(ωt) W chwili t=0 nadajemy prędkość V 0 (s(0) = 0): s(t) = V 0 ω sin(ωt) A.F.Żarnecki Wykład X 6

8 Ruch harmoniczny Równanie oscylatora harmonicznego: d 2 x dt 2 = ω2 x Û ÒÝÑ ÛÝÑ ÖÞ µ ÖÙ d 2 r dt 2 = ω2 ÔÓ Ø Ó ÐÒ µ r Równanie oscylatora dobrze opisuje zachowanie bardzo wielu układów fizycznych: ciężare na sprężynie, wahadło matematyczne (dla małych wychyleń), kamerton, struna, itp... Równanie oscylatora harmonicznego jest przykładem równania różniczkowego. Ogólna postać rozwiazania: ½ x = A sin(ωt + φ) = A cos(ωt) + B sin(ωt) r = A cos(ωt) + B sin(ωt) W ogólnym przypadku ruch będzie płaski, w płaszczyźnie wyznaczonej przez poczatkowe położenie i prędkość: A = r(0) = r 0 ω B = v(0) = v 0. A.F.Żarnecki Wykład X 7

9 Rówanania ruchu Pole elektryczne Rozważmy czastkę naładowana o masie m i ładunku q poruszajac a się w jednorodnym polu elektrycznym o natężeniu E (np. wewnatrz kondensatora płaskiego). E q>0 Na czastkę działa stała siła (z definicji natężenia): F E = q E Ruch odbywa się ze stałym przyspieszeniem: y F V x E = (0, E,0) F a = E m = q m E Pełna analogia do pola grawitacyjnego: g q m E Np. energia potencjalna: Ep g = mgy Ep E = qey A.F.Żarnecki Wykład X 8

10 Rówanania ruchu Pole elektryczne y F q<0 V E Stałe jednorodne pole elektryczne E = (0, E,0) W chwili t 0 = 0 w punkcie r 0 = (0,0,0) w pole wlatuje z prędkościa v 0 = (v 0,0,0) czastka o masie m i ładunku Q F E = Q E L x Równania ruchu: m d2 x dt 2 = 0 m d2 y dt 2 = Q E Całkowanie + warunki poczatkowe x(t) = v 0 t y(t) = Q E 2m t2 równanie toru: y = Q E 2mv0 2 Kat odchylenia: x 2 tan θ = dy = Q E L dx x=l m v0 2 A.F.Żarnecki Wykład X 9

11 Rówanania ruchu Pole magnetyczne B z Stałe jednorodne pole B = (0,0, B) V W chwili t 0 = 0 w punkcie r 0 = (0,0,0) w pole wlatuje z prędkościa v 0 = (0, v 0,0) czastka o masie m i ładunku Q F B = Q v B ÄÓÖ ÒÞ y x Z definicji iloczynu wektorowego i x i y i z m d2 r dt 2 = Q dx dy dz dt dt dt 0 0 B Układ dwóch równań: m d2 x dt 2 = Q B dy dt m d2 y dx = Q B dt2 dt Całkujac pierwsze równanie m dx = Q B (y y c ) dt d2 ( ) y Q B 2 dt 2 = (y y c ) m A.F.Żarnecki Wykład X 10

12 Rówanania ruchu Pole magnetyczne Otrzymujemy równania ruchu: d 2 y dt 2 = ω2 (y y c Ó ÝÐ ØÓÖ ) dx = ω (y y c ) ω = Q B dt m ruch po okręgu ω - częstość cyklotronowa y V Q F B r Rozwiazanie: x = r sin(ωt + φ 0 ) + x c y = r cos(ωt + φ 0 ) + y c gdzie r - promień cyklotronowy: r = m v 0 Q B Z warunków poczatkowych ( r(0) = r 0 i v(0) = v 0 ): x = r (1 cos ωt) y = r sin ωt B x Ruch w polu magnetycznym jest jednostajny: v = const r = m v Q B = p Q B A.F.Żarnecki Wykład X 11

13 Rówanania ruchu W fizyce czastek pole magnetyczne powszechnie wykorzystywane jest do pomiaru pędu czastek. Wszystkie długożyciowe czastki naładowane maja ładunek ±1e... Komora pęcherzykowa w CERN Detektor CDF w Fermilab A.F.Żarnecki Wykład X 12

14 Rówanania ruchu Pole magnetyczne W ogólnym przypadku prędkość czastki V nie musi być prostopadła do wektora indukcji pola magnetycznego B. Jednak siła Lorenza zawsze prostopadła do B na kierunku równoległym do pola znika! W kierunku wektora pola ruch czastki jest ruchem jednostajnym. W ogólnym przypadku torem ruchu jest spirala. A.F.Żarnecki Wykład X 13

15 Rówanania ruchu Pole magnetyczne y V B L x Odchylenie czastki przelatujacej przez waski obszar jednorodnego pola zakładamy ωt 1: x y r r ωt [( 1 (ωt)2 2 ) 1 ] r = x2 2 r Kat odchylenia: tan θ = dy = L dx x=l r = Q B L m v 0 A.F.Żarnecki Wykład X 14

16 Rówanania ruchu Spektroskop Thomsona (1913) z Czastki przelatuja przez obszar jednorodnych pól E i B E B y m m 1 2 x L+d Pozycja czastki na ekranie d L y e d tan θ B = Q B L d m v 0 z e d tan θ E = Q E L d m v 2 0 z e = m Q E B 2 L d y2 e y E z x L V 0 B Czastki o róznych v 0 układaja się na parabolach odpowiadajacych ich m Q separacja izotopów o różnych masach - spektroskopia masowa A.F.Żarnecki Wykład X 15

17 Rówanania ruchu Selektor prędkości z Czastka w skrzyżowanych jednorodnych polach E B B V E y V<V o x V=V o F E F B = Q E = Q v B Dla prędkości V 0 = E B wypadkowa sił F E + F B = 0 tor prostoliniowy Q > 0 V>V o metoda selekcji czastek o ustalonej prędkości niezależnie od ich Q i m A.F.Żarnecki Wykład X 16

18 Rówanania ruchu Spektrometr Bainbridge a wiazka jonow E Mierzymy promień cyklotronowy r = m v 0 Q B dla cz astek o ustalonej prędkości v 0 = E B pomiar m Q B selektor predkosci r m <m <m B o m 1 klisza fotograficzna m Czastki o różnych masach zaczernia kliszę w różnych odległościach od szczeliny 2 m 3 A.F.Żarnecki Wykład X 17

19 Ruch po okręgu Zasada bezwładności Każde ciało trwa w swym stanie spoczynku lub ruchu prostoliniowego i jednostajnego, jeśli siły przyłożone nie zmuszajż ciała do zmiany tego stanu. I.Newton aby ciało pozostawało w ruchu po okręgu konieczne jest działanie siły siła dośrodkowa y V Q F B B r x Ruch po okręgu może być wynikiem działania różnego rodzaju sił: siły zewnętrzne siła Lorenza (pole magnetyczne) siły sprężystości siły reakcji więzów (kulka na nitce) wypadkowej sił reakcji i sił zewnętrznych (regulator Watta, kulka w wirujacym naczyniu...) A.F.Żarnecki Wykład X 18

20 Ruch po okręgu Siła dośrodkowa Czastka naładowana w polu magnetycznym y V Q F B B r x Siła Lorenza: Dla v B: F B = Q v B F B = Q v B Promień cyklotronowy: r = m v Q B = p Q B F B = Q B m v m v2 = 1 r m v2 F B = m v2 r = m ω 2 r A.F.Żarnecki Wykład X 19

21 Ruch po okręgu Siła dośrodkowa Regulator Watta Kulka w wirujacym naczyniu ω R R F mg F ω mg Siła dośrodkowa jest wypadkowa siły reakcji i siły ciężkości: F = m g + R A.F.Żarnecki Wykład X 20

22 Siła dośrodkowa Ruch po okręgu X Z φ ω s r V Y a = d v dt dv = v dφ = v ω dt a = v ω = ω 2 r = v2 r r dφ dv x = r cos(ω t) y = r sin(ω t) z 0 W zapisie wektorowym: dφ = ω dt ω = const V a x = ω 2 r cos(ω t) a y = ω 2 r sin(ω t) a = ω 2 r F = m ω 2 r a = d V dt = d( ω r) dt = ω d r dt = ω V = ω ( ω r) = ω 2 r r = (x, y,0) A.F.Żarnecki Wykład X 21

23 Ruch po okręgu Siła dośrodkowa Kulka w wirujacym naczyniu mg R F ω α r F = m g + R Siła dośrodkowa skierowana poziomo ze składania sił: R cos α mg = 0 F = R sin α = mg tan α Z równania ruchu: F = m ω 2 r = m ω 2 r sin α cos α = g ω 2 r Kulka odchyli się dopiero dla ω > g r = ω ω - częstość drgań wahadła matematycznego o długości r A.F.Żarnecki Wykład X 22

24 Prawa ruchu Układy nieinercjalne Niech układ O porusza się względem układu inercjalnego O. Osie obu układów pozostaja cały czas równoległe (brak obrotów) Niech r (t) opisuje położenie układu O w O. Przyspieszenie: a = d2 r dt 2 Prawa ruchu w układzie inercjalnym O: w układzie nieinercjalnym O : m a = F( r, v, t) + F R m a = F( r, v, t) + F R m a w układzie nieinercjalnym musimy wprowadzić siłę bezwładności Fb = m a Czy możemy to podejście zastosować także w przypadku, gdy układy obracaja się względem siebie? Problem komplikuje się, bo przyspieszenie względne zależy od położenia... A.F.Żarnecki Wykład X 23

25 Układ obracajacy się Niech układ O obraca się z prędkościa katow a ω względem układu inercjalnego O. Dla uproszenia przyjmijmy, że poczatki obu układów pokrywaja się. Rozważmy ruch punktu materialnego spoczywajacego w układzie O : Z punktu widzenia obserwatora O ciało porusza się po okręgu i musi na nie dzialać siła dośrodkowa: F = m ω 2 r W układzie O, aby opisać równowagę sił ( ciało pozostaje w spoczynku) musimy wprowadzić siłę bezwładności: F b = +m ω 2 r siła odśrodkowa Siły bezwładności sa siłami pozornymi, wynikajacymi z nieinercjalnego charakteru układu odniesienia A.F.Żarnecki Wykład X 24

26 Układ obracajacy się Siła odśrodkowa Regulator Watta Kulka w wirujacym naczyniu ω=0 F B R F B R mg ω=0 mg Równowaga sił w układzie obracajacym się: m g + R + F b = m a = 0 A.F.Żarnecki Wykład X 25

27 Układ obracajacy się Siła odśrodkowa Ciecz w wirujacym naczyniu α R ω=0 y F B mg r Równowaga drobiny na powierzchni cieczy: mg sin α mω 2 rcos α = 0 Powierzchnia cieczy przyjmuje kształt paraboliczny dy dr (rzut na powierzchnie cieczy) = tan α = ω2 g r y = ω2 2g r2 +y A.F.Żarnecki Wykład X 26

28 Układ obracajacy się Ruch obrotowy Ziemi Ciała nieruchome względem powierzchni Ziemi. Zmiana efektywnego przyspieszenia ziemskiego zwiazana z ruchem obrotowym Ziemi: g = ω 2 r cos φ = ω 2 r Z cos 2 φ m s 2 cos2 φ φ Þ ÖÓ Ó Óº Wyniki pomiarów: biegun N g = m s 2 Warszawa g = m s 2 ω 2π 23 h 56 m 04 s s równik g = m s 2 Efekt większy ze względu na spłaszczenie Ziemi A.F.Żarnecki Wykład X 27

29 Układ obracajacy się Układ O obraca się z prędkościa katow a ω względem układu inercjalnego O. Rozważmy teraz ruch punktu materialnego spoczywajacego w układzie O: Z punktu widzenia obserwatora O ciało porusza się po okręgu i musi na nie dzialać siła dośrodkowa: F = m ω 2 r W układzie O działa tymczasem pozorna siła odśrodkowa musimy wprowadzić kolejna siłę?! F b = +m ω 2 r Aby uratować równania ruchu potrzebujemy F c = 2 m ω 2 r czy to w ogóle ma sens?... A.F.Żarnecki Wykład X 28

30 Układ obracajacy się Punkt materialny poruszajacy się po okręgu w układzie O, siła dośrodkowa F d = m V 2 r. W układzie obracajacym się O prędkość punktu wynosi V = V ω r Układ O Układ O y y ω v v F c x Siła wypadkowa w O : F d = mv 2 r F d x = m (V + ωr) 2 r ω F F d b 2mωV mω 2 r = F d F c F b Dodatkowa siła pozorna F c (siła Coriolisa) konieczna do opisania ruchu po okręgu w O A.F.Żarnecki Wykład X 29

31 Układ obracajacy się Rozważmy teraz punkt materialny poruszajacy się radialnie w układzie O. W inercjalnym układzie O zbliżajacy się do centrum układu punkt materialny zaczyna wyprzedzać punkty układu O, gdyż ich prędkość w ruchu obrotowym maleje... Układ O y Układ O y v Fc ω v ω x x Pozorna siła Coriolisa pojawia się w układzie obracajacym się (nieinercjalnym), żeby opisać odchylenie od toru prostoliniowego... A.F.Żarnecki Wykład X 30

32 Układ obracajacy się Układ O obraca się z prędkościa katow a ω względem układu inercjalnego O. Z Dodawanie prędkości: Z ω r V rot V Y V Y v = v + v rot = v + ω r Przyspieszenie: a = d v dt = d v dt + d ω dt r + ω d r dt i x Pochodna dla wektora o z układu O : ( r i v ) X X d o dt = d o dt + ω o pochodna w O + obrót osi O a = a + d ω dt r + ω ( ω r ) + 2 ω v przysp. w O przysp. O przysp. dośrodkowe przysp. Coriolisa A.F.Żarnecki Wykład X 31

33 Układ obracajacy się Równanie ruchu W układzie inercjalnym O: m a = F( r, v, t) + F R w układzie nieinercjalnym O : m a = F( r, v, t) + F R m ω ( ω r ) 2 m ω v W układzie obracajacym się wprowadzamy dwie pozorne siły bezwładności: siłę odśrodkowa F o = m ω ( ω r ) = +m ω 2 r siłę Coriolisa Fc = 2 m ω v A.F.Żarnecki Wykład X 32

34 Układ obracajacy się Ruch obrotowy Ziemi Spadek swobodny z dużej wysokości Spadek swobodny z wysokości h=5.5 km, zaniedbujac opory powietrza: y = h gt2, v y = g t 2 Zaniedbujac odchylenie od pionu: a c = 2 ω v y cos φ = 2 ω g cos φ t Ruch w poziomie (całkujac a x = a c ): v x = ω g cos φ t 2, x = 1 ω g cos φ t3 3 Końcowe odchylenie toru od pionu: Siła Coriolisa odchyla tor ciała w kierunku wschodnim (obie półkule!) t = 2h g 33s 9 m cos φ w Warszawie około 5.5 m A.F.Żarnecki Wykład X 33

35 Układ obracajacy się Ruch obrotowy Ziemi Spadek swobodny z dużej wysokości Opory powietrza przez większość czasu spadek z prędkości a v 55 m/s: a c = 2 ω v cos φ m s 2 cos φ Spadek z 5.5 km zajmie t 100 s. Końcowe odchylenie toru od pionu: = a c t m cos φ Siła Coriolisa odchyla tor ciała w kierunku wschodnim (obie półkule!) w Warszawie około 25 m A.F.Żarnecki Wykład X 34

36 Układ obracajacy się Siła Coriolisa Fc = 2 m ω v Półkula północna Półkula południowa ω V W Fc ω F c V W Wiatry zakręcaja w prawo ; wyż kręci się zgodnie z ruchem wskazówek zegara Wiatry zakręcaja w lewo ; wyż kręci się przeciwnie do ruchu wskazówek zegara A.F.Żarnecki Wykład X 35

37 Układ obracajacy się Wahadło Foucault a 1851 r. N pólkula pólnocna Dla obserwatora na Ziemi płaszczyzna ruchu wahadła obraca się z prędkościa katow a ω 1 = ω sin φ W E w Warszawie (φ = 52 ): ω 1 12 /h dla startu z położenia równowagi: start z wychylenia maksymalnego S A.F.Żarnecki Wykład X 36

38 Projekt Fizyka wobec wyzwań XXI w. współfinansowany ze środków Unii Europejskiej w ramach Europejskiego Funduszu Społecznego